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310 PROPRIÉTÉS OPTIQUES DES MÉLANGES CRISTALLINS
siques de chacune d'elles. Les formules à laquelle la théorie nous a conduits pourront servir précisément à constater et à mesurer ces altérations qu'il serait si curieux de connaî-
tre. Les observations connues jusqu'à présent permettent de dire que, dans un grand nombre de cas, l'importance de ces altérations et celle des anomalies optiques qu'elles produiraient sont assez faibles. En tout cas, ce qui n'est pas hypothétique, c'est l'applica-
tion à ces molécules des lois de la double réfraction, car la molécule est la plus petite partie du cristal qui conserve encore toutes les propriétés physiques de celui-ci. Cette première partie de la théorie s'applique d'une part aux cristaux formés par des mélanges, en proportions variables, de corps isomorphes, c'est-à-dire de corps qui, avec une forme moléculaire identique, sont substantiellement et optiquement différents. Les observations de M. Dufet et de M. Wyrouboff confirment l'exactitude des formules. Cette partie de la théorie s'applique encore aux cristaux dans lesquels il n'entre qu'une seule espèce de molécules, mais dans lesquels celles-ci s'empilent suivant des orientations différentes qui, tout en leur permettant d'occuper le même lieu dans l'espace, leur donnent des propriétés physiques différentes suivant les mêmes directions de l'espace.
On peut dire alors que la véritable molécule cristalline est formée par des groupements de molécules identiques entre elles, mais diversement orientées. Nos formules nous permettent de trouver les propriétés optiques d'un cristal formé par un groupement connu de molécules lorsqu'on connaît celles du cristal dans lequel les molécules sont toutes orientées de la même façon. Nous avons vu que, lorsque les groupements moléculaires dont il vient d'être question satisfont à une certaine loi, le cristal composé présente les phénomènes de la polarisation rotatoire, ainsi qu'il était permis déjà de le conclure
DE SUBSTANCES ISOMORPHES, ETC.
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des phénomènes présentés par les croisements de laines minces de mica réalisés par M. Reusch. La théorie nous a permis d'expliquer pourquoi la polarisation rotatoire ne se montre que dans les cristaux uniaxes ou biréfringents, et pourquoi elle est toujours sans rapport avec la polarisation rotatoire moléculaire. Elle nous a
permis en même temps de retrouver tontes les lois expérimentales de la polarisation rotatoire de cristaux tels que le quartz. C'est ainsi que nous avons vu que, sauf les anomalies que peut produire la dispersion cristalline, la rotation, toujours proportionnelle à l'épaisseur du cristal, est
en raison inverse du carré de la longueur d'onde. Nous avons vu aussi que, suivant l'axe principal, la vibration ressort rectiligne, tandis que, suivant des directions inclinées, une vibration dirigée suivant une section principale ressort elliptique. La rotation du grand axe de cette ellipse varie périodiquement en changeant de sens et passant par zéro toutes les fois que le retard de deux vibrations perpendiculaires suivant la direction de propagation est égal à un nombre entier de demi-longueurs d'onde.
Le petit axe de l'ellipse varie aussi périodiquement, mais il reste de même signe pour une même vibration, et il est de signe contraire pour les deux vibrations principales ;
il s'annule toutes les fois que le retard des vibrations principales est égal à un nombre entier de longueurs d'onde. La grandeur de la rotation et celle du petit axe décroissent rapidement avec l'accroissement du retard des deux vibrations principales. Nous avons comparé les formules auxquelles conduit cette
manière très simple de représenter le pouvoir rotatoire d'un cristal à celles qui ont été indiquées par Cauchy et vérifiées par M. Jamin ; nous avons trouvé que les deux formules donnent les mêmes résultats pratiques.
La polarisation rotatoire cristalline se trouve ainsi dé-